ПОИСК Статьи Рисунки Таблицы Исходные положения дислокационной теории тонких двойников из "Обратимая пластичность кристаллов" Фазовые превращения в твердом кристаллическом состоянии (полиморфные превращения) можно условно разделить на две группы. [c.29] Первая группа - это превращения, происходящие при высоких температурах и имеющие характер перекристаллизации, кинетика которой определяется диффузионными процессами (в принципе они не отличаются от плавления твердых тел или затвердевания жидкостей). Вторая группа — это превращения, заключающиеся в геометрическом изменении формы элементарной ячейки кристаллической решетки, сводящемся часто к перекосу элементарной ячейки, и осуществляющиеся коллективным атомным движением (они происходят при сравнительно низких температурах и называются бездиффузионными или превращениями мартенситного типа). Нас будет интересовать вторая группа фазовых превращений, к которым можно отнести также механическое двойникование. [c.29] Рост новой фазы при фазовых превращениях второй группы осуществляется путем перемещения характерной межфазной границы (фронта превращения). Особенно простой механизм движения межфазной границы имеет,мес 0 в том случае, когда фазовая перестройка кристаллической решетки сохраняет неизменной некоторую кристаллографическую йлоскость (инвариантную плоскость). В этом случае граница фаз в принципе может оставаться атомно гладкой и обеспечивать когерентное сопряжение двух фаз (рис. 2.1). Когерентная граница является одним из ОСНОВНЫХ элементов двойникуюшихся кристаллов, но она может возникнуть и пр дру -их типах фазовой перестройки кристаллической решетки. [c.29] Как уже отмечалось, двойникующая дислокация является границей области, перешедшей путем сдвига в новое положение, и, следовательно, имеет все свойства, обычно присущие полным дислокациям, которые также являются границей сдвига. Если на границе нет заметного скачка упругих свойств (такими, как правило, являются обычно двойниковые границы), то асимметрия поля напряжений двойникующей дислокации будет малой, и двойникующую дислокацию без всяких оговорок можно рассматривать в рамках континуальной теории дислокаций. Вектор Бюргерса двойникующей дислокации не является вектором исходной решетки или решетки двойника и равен расстоянию, которое проходит каждая плоскость решетки при двойникуюшем сдвиге. [c.31] В случае ряда мартенситных превращений происходит аналогичная перестройка с инвариантной плоскостью. Если на этой плоскости находится ступень, п которой граница переходит из одной плоскости решетки в соседнюю, то такой дефект будет обладать свойствами, весьма близкими к свойствам двойникующей дислокации. Его называют дислокацией превращения Скольжение дислокации превращения вдоль границы приводит к распространению фазового превращения. Впервые представления о даслокациях превращения были введены в работе [Й]. [c.31] что введение понятия вектор Бюргерса дислокации превращения е всегда просто, и э )му вопросу посвящено большое число публикаций (см., например, [95—98]). [c.31] В некоторых кристаллических структурах перестройка, осуществляемая дислокациями превращения, не сводится только к однородной де-формации рещетки. Наряду с ней в ядре дислокации происходит определенная перетасовка атомов с различными позициями в элементарной ячейке. В этом случае дислокации превращения называют зональными дислокациями превращения. Зональные дислокации превращения, осуществляющие двойникование и мартенситное превращение, рассмотрены в [99]. [c.31] Принципиально новым моментом для дислокации превращения по сравнению с полными дислокациями является появление дополнительных сил, действующих на нее в кристалле. [c.32] На любую дислокацию в сплошной среде действует сила, порожденная полем упругих напряжений. Эта сила определяется известной формулой Пича - Кёлера [86, 87]. Однако дислокация в кристалле испытывает также действие сил, которые нельзя описать теорией упругости. Эти сторонние по отношению к теории упругости силы обычно называют силами неупругого происхождения. Существует два типа таких сил. [c.32] Неупругие силы первого типа обусловлены дискретностью структуры кристалла и атомным характером ядра дислокации. Эти силы определяют сопротивление кристалла перемещению дислокации. Сила торможения зависит от вида дислокации, от модели ядра дислокации и от наличия различных примесей в кристалле. Но даже в идеальной кристаллической решетке (без примесей) дислокация испытывает действие так называемой сипы Пайерлса - Набарро [87, 103], которую можно рассчитать на основе модели Пайерлса [104]. [c.32] В квазистатических условиях сила Пайерлса - Набарро аналогична силе сухого трения. Модуль и направление силы Пайерлса — Набарро в равновесии зависит от направления движения, предшествовавшего равновесию, так как она включает в себя диссипативную силу трения, всегда направленную против движения. Обычно предполагается, что в пределе бесконечно малой скорости дислокации она равна постоянной величине (соответствующее напряжение обозначим 5о). Эта величина обычно входит в континуальную теорию в виде феноменологического параметра. [c.32] Движущаяся дислокация испытывает силу торможения,, зависящую от ее скорости. Если скорость дислокации достаточно велика, и ее кинетическая энергия превышает потенциальный рельеф Пайерлса, то сопротивление движению создают процессы взаимодействия дислокации с различными элементарными возбуждениями кристалла — фононами, спиновыми волнами, электронами и т.п. [c.32] Второй тип сил неупругого происхождения появляется при изучении частичных дислокаций в кристалле, представителями которых выступают двойникуюшие дислокации и дислокации превращения. Отдельная частичная дислокация ограничивает некоторый дефект упаковки (моноатомную двойниковую прослойку, моноатомную прослойку новой фазы при фазовом превращений) и испытывает действие силы поверхностного натяжения, связанного с поверхностью дефекта. Эта сипа всегда направлена в плоскости дефекта по нормали к линии дислокации в данной точке. [c.33] Перемещение дислокации превращения вдоль границы раздела фаз приводит к вьщелению (или поглощению) теплоты вдоль оси дислокации. Если скорость движения дислокации не очень высока, то окрестность ядра дислокации успевает принять температуру, которая выше (или ниже) температуры образца Т вдали от дислокации. Допустим, для определенности, что Т То (Та - температура мартенситного превращения) и что движение дислокации происходит в направлении, способствующем переходу в низкотемпературную фазу, а потому связанном с вьщетением теплоты, приводящим к локальному разогреву. Последний вызовет процесс теплоотвода от ядра дислокации. [c.35] Ряд особенностей поведения дефектов существенно зависит от атомной структуры их ядер. Под последними обычно понимают для линейных дефектов - дислокаций-область вблизи геометрического центра, в которой становится неприменима континуальная теория. В этой области выражения для полей напряжений и упругой энергии дислокации (соответственно а цЬ г и и fxb 1п (R/гц), где г — расстояние от центра дислокации, R и Го - внешний и внутренний радиусы обрезания), получаемые континуальной теорией, расходятся при г - О, г о 0. [c.36] Наиболее нереалистическим звеном моделей [104, 108] является использование синусоидального межатомного потенциала. Этот недостаток в рамках аналитического рассмотрения преодолен в [111], где использовался более реалистический потенциал Морзе. Проблема изучения атомной структуры ядра дислокации представлялась важной, поскольку экспериментальные и теоретические исследования прив01] ят к выводу [112], что большинство Особенностей поведения дислокаций, определяющих как механические свойства кристаллов, так и те их свойства, в которых проявляется взаимодействие дислокаций, с электронной и фононной системами, сушественно зависят от атомной структуры ядра дислокации. [c.36] Вернуться к основной статье